278 24 VLNĚNÍ
Základní druhy vlnění a vlnová rovnice Skládání vln, interference a polarizace Fázová a grupová rychlost, disperze Dopplerův jev, Čerenkovův jev Vlny v omezeném prostředí Energie a hybnost přenášená vlněním
Mechanické kmity kontinua nazýváme mechanickým vlněním. Na základě analogie se i každý jiný fyzikální děj, v kterém se každému bodu spojitého prostředí jednoznačně přiřazuje změna zkoumané veličiny jako funkce času, nazývá rovněž vlněním. V tomto smyslu hovoříme např. o elektromagnetických vlnách, gravitačních vlnách apod. Tento děj popisujeme obecně pomocí tzv. vlnové funkce, která každému bodu kvantitativně přiřazuje v každém čase určitou hodnotu dané fyzikální veličiny, např. výchylky polohy, intenzity elektrického pole, magnetické indukce apod. Vlnová funkce je tedy funkcí času a prostorových souřadnic. Splňuje tzv. vlnovou rovnici a můžeme ji interpretovat jako funkci popisující šíření "rozruchu" určitou rychlostí v prostoru. 24.1 Základní druhy vlnění a vlnová rovnice Podle tvaru tzv. vlnoplochy, což je geometrické místo bodů, kmitajících se stejnou fází, dělíme vlny na rovinné a kulové (věta 24.3) a podle směru výchylek vzhledem ke směru šíření na příčné a podélné (věta 24.4). Můžeme dokázat, že funkce vyjadřující jednotlivé vlny můžeme dostat řešením tzv. vlnové rovnice (věta 24.2). Kromě vlnové délky a kmitočtu je důležitým parametrem vlny tzv. vlnový vektor (věta 24.1). 24.1
Velmi jednoduchý přechod od kmitání a
Základními charakteristikami vlnění jsou: (obr.
jeho matematického vyjádření k pojmu vlnění a
24.3) perioda T určující časový interval, po jehož
jeho matematickému popisu nám umožní lineární
uplynutí se kmitavý děj začíná v daném místě
řetězec zkoumaný v předchozím článku (obr. 24.1).
opakovat, kmitočet k=1/T udávající počet kmitů v
Každý bod v lineárním řetězci má obecně
daném místě za jednotku času, vlnová délka g,
souřadnici x=na. Za předpokladu, že na něj působí
která udává vzdálenost dvou sousedních míst, v
vazebné síly od sousedních oscilátorů byla v
kterých probíhá kmitavý děj se stejnou fází a vlnový
předešlém článku odvozena příslušná pohybová
vektor k, jehož velikost je k=2q/g a jehož směr
rovnice (23.41) a její řešení (23.42) určuje kmitový
určuje směr šíření vlny. Fázová rychlost v, která je
stav libovolného hmotného bodu (oscilátoru) v
pro monochromatickou vlnu také rychlostí šíření,
řetězci. Píšeme je ve tvaru
souvisí s uvedenými veličinami podle vztahů
279
(24.8)
(24.1)
Při přechodu ke spojitému prostředí se zvyšuje hustota oscilátorů (aÎ0) a současně jejich počet L 24.2
roste nade všechny meze. Znaménko - představuje
Vlnová rovnice má tvar
řešení při kterém se vlna šíří ve směru osy x. a znaménko + proti směru osy x. Příklady vzniku příčného vlnění na struně (a) a podélného vlnění na pružině (b) jsou znázorněny na obr. 24.2. Výchylku y jsme označili obecnějším znakem u, protože se nemusí jednat jen o mechanické výchylky; (24.2)
amplitudu jsme označili písmenem uo. Lehce dokážeme, že parametr p má v tomto vztahu
kde u je charakteristická veličina (výchylka,
význam velikosti vlnového vektoru k, definovaného
intenzita pole apod.).
ve větě 24.1. Podle definicí uvedených v této větě se výchylka u(t,x) objeví při šíření vlny ve směru
24.3
osy x v místě (x+g) za čas T (obr. 24.3), neboli
Jednorozměrnou, rovinnou a kulovou vlnu šířící se
u(t,x)=u(t+T, x+g), takže uvážíme-li rovnici (24.8)
prostorem rychlostí v můžeme vyjádřit pomocí
musí platit
periodických funkcí argumentů
(24.3) z které vyplývá vztah
(24.4) Současně můžeme tvrdit, že za čas T uběhne vlnění dráhu g, takže platí i rovnice
(24.5)
280 kde ko je jednotkový vektor charakterizující směr šíření vlny.
z které přímo vyplývá i vztah (24.1). Dosazením za p (v dalším již budeme označovat jako vlnový vektor k) do vztahu (24.8) pak dostaneme
24.4
jednorozměrnou rovnici vlny
Při podélném vlnění je směr výchylek u totožný se směrem rychlostí šíření vlny v (obr. 24.2), takže je (24.9) (24.6)
Vidíme, že argument této funkce, nazývaný rovněž fáze, je funkcí jak času, tak souřadnice
při příčném vlnění je směr výchylky u kolmý na směr šíření vlny (24.10) (24.7)
Pro jednoduchost lze jednorozměrnou rovnici vlny (24.9) přepsat do tvaru
(24.11) Fáze, daná vztahy (24.10) vyjadřuje šíření rozruchu Obr. 24.1 Přechod od kmitání lineárního řetězce na vlnění
(ať již harmonického nebo obecně jiného) ve směru osy x. Např. z místa o souřadnici x v čase t se rozruch rozšíří ve směru osy x do místa o souřadnici x+dx za čas dt. Musí být tedy splněna podmínka (tx/v)=(t+dt)-(x+dx)/v, z čehož vyplývá dt=dx/v a dále v=dx/dt. Rychlost šíření rozruchu v kontinuu (ve spojitém prostředí) se nazývá často v souladu s předešlým výkladem fázová rychlost vlnění. Obecnou jednorozměrnou rovnici vlny tedy vyjadřuje funkce
čímž jsme dokázali platnost vztahu (24.3).
281 Dvojnásobnou
derivací
této
funkce
dostaneme vztahy
a dále
takže je rovněž správná i rovnice
Obr. 24.2 Příklady vzniku vlnění a) příčného vlnění na struně b) podélného vlnění na pružině
Obr. 24.3 Znázornění dvojí periodicity vlnění a) v čase s perioditou T b) v prostoru s "perioditou" &
(24.12) což je jednorozměrná vlnová rovnice. Je možno dokázat, že ve všech prostředcích ve kterých není nutno vynaložit k jejich deformaci žádnou práci (např. v ideálních tekutinách a v elektromagnetickém poli), můžeme tuto rovnici mechanicky rozšířit i na trojrozměrný prostor a psát ji ve tvaru (24.2). Pro dvojrozměrný případ ověříme platnost tohoto postupu pro rovinnou membránu (článek 24.5). Tvar vlnové rovnice platný pro deformovatelná prostředí uvedeme v odstavci o mechanických vlastnostech látek. Jestliže se rozruch nešíří ve směru osy x, ale v nějakém obecném směru v prostoru určeném jednotkovým vektorem ko, můžeme příslušnou rovnici vlny napsat ve tvaru (24.4). Harmonické vlnění šířící se v tomto aměru se často vyjadřuje pomocí funkce komplexního argumentu
(24.13) přičemž jsme ve shodě s předchozím zavedli vlnový
282 vektor k=ko(„/v)=ko(2qg/v)=ko.(2q/g). Takto vyjádřená vlna se nazývá rovinná vlna, protože v určitém čase t=t1 mají stejnou fázi všechny body v prostoru splňující rovnici
což je rovnice roviny. Tzv. vlnoplocha, tj. souhrn bodů kmitajících se stejnou fází, je tedy v tomto případě rovina. Lehce se přesvědčíme, že funkce (24.13) nebo její obecnější tvar (24.4) vyhovují diferenciální rovnici (24.2). Diferenciální rovnice (24.2) připouští i vlnění, při kterém vlnoplochy nejsou roviny, ale koule vyjádřené rovnicí r2=x2+y2+z2=konst. Můžeme dokázat, že příslušná rovnice vlny má tvar (24.5). Taková vlna se šíří v homogenním a Obr. 24.4 Vznik rovinné vlny z vlny kulové
izotropním prostředí z tzv. bodového zdroje. Příkladem takových vln jsou např. vlny vznikající při
zemětřesení
v
blízkosti
epicentra,
elektromagnetické vlny v blízkosti antény, atd. Ve velké vzdálenosti od bodového zdroje se však tyto vlny projevují již jako rovinné vlny (obr. 24.4) a jsou popsány funkcí (24.4). Při
podélném
vlnění
definovaném
podmínkou (24.6) je směrem šíření určen i směr výchylek (resp. naopak), při příčném vlnění však výchylka není jednoznačně určená - může být orientována libovolným směrem kolmým na směr šíření. Jestliže však tato výchylka zůstává vždy ve stejné rovině, říkáme, že vlnění je lineárně Obr. 24.5 Vlna lineárně polarizovaná v rovině xy
polarizované (obr. 24.5). V ostatních případech se může jednat o kruhově, resp. elipticky polarizované vlnění
283
24.2 Skládání vln, interference a polarizace Podobně jako v případě kmitů známe i v případě vln několik specifických způsobů jejich skládání. Jestliže se skládají dvě proti sobě jdoucí rovinné vlny se stejnými kmitočty, vzniká tzv. stojaté vlnění (věta 24.5). Jestliže se skládají dvě vlny se stejnými kmitočty avšak s konstantním rozdílem fází postupující stejným směrem, vzniká zesílení nebo zeslabení vln. Tento jev se nazývá interference (věta 24.6). Je však nutno podtrhnout, že tato jevy můžeme pozorovat jen u takových dvou vln, u kterých je kmitočet stejný, rozdíl fází časově nezávislý a jsou lineárně polarizované ve stejném směru. Takové dvě vlny se nazývají koherentní. Podle toho tedy mohou vzájemně interferovat jen dvě koherentní vlny. Jestliže se skládají dvě stejným směrem postupující navzájem v kolmých rovinách lineárně polarizované vlny, vzniká elipticky, resp. kruhově polarizované vlnění (věta 24.7). Opačný postup se rovněž může uskutečnit - z elipticky polarizované vlny se mohou vhodným zařízením oddělit od sebe dvě lineárně polarizované vlny. Tento proces nejčastěji probíhá tak, že jedna lineárně polarizovaná vlna se vhodným prostředím pohltí, takže takové prostředí mění elipticky polarizovanou vlnu na lineárně polarizovanou. 24.5
Uvažujme pro jednoduchost o dvou
Stojaté vlnění vzniká skládáním dvou koherentních
harmonických vlnách stejné amplitudy, které
proti sobě postupujících rovinných vln. Vyznačuje
postupují proti sobě v ose x. Na základě vztahu
se tím, že v místech x=(2N+1)g/4 jsou vždy uzly a
(24.11) je můžeme vyjádřit funkcemi
v místech x=Ng/2 vždy maxima výchylek, resp. naopak; N je celé číslo 0, 1, 2... 24.6 Dvě rovinné (koherentní) vlny postupující stejným směrem se vzájemně maximálně zesilují, jestliže vzájemné posunutí jejich zdrojů které kmitají se stejnou počáteční fází (x2-x1) je celočíselným násobkem jejich vlnové délky
Výsledné vlnění bude proto určeno funkcí
(24.14) a maximálně zeslabují (v případě rovnosti amplitud úplně vymizí), jestliže platí (24.18)
284
(24.15)
Toto vlnění (obr. 24.6) se nazývá stojaté vlnění. Vyznačuje se tím, že amplituda kmitů uox je funkcí souřadnice x. Maximální amplituda je v bodech, tzv. kmitnách, pro které je splněna podmínka |cos
Skládáním dvou navzájem kolmých lineárně
„x/v|=1, což je pro „x/v=2qx/g=nq, kde N je celé číslo, neboli x=Ng/2. Minimální (nulová) amplituda
polarizovaných
je v bodech, tzv. uzlech, pro které je splněna
24.7 vln
vzniká
opět
lineárně
polarizovaná vlna, jestliže vzájemné posunutí jejich zdrojů, které kmitají se stejnou počáteční fází je
„ x/ v = 0 , c o ž j e p r o „x/v=2qx/g=(2N+1)q/2, neboli x=(2N+1)g/4...
p o d mí nka
cos
Stojaté vlny vznikají jako žádoucí i nežádoucí jev jestliže se vlna postupující ve směru osy x odráží na překážce a postupuje opačným směrem. Podle (24.16)
charakteru překážky může (ale nemusí) dojít ke změně fáze odražené vlny o q. Rovnice (24.18)
Kruhově polarizovaná vlna vzniká při stejných
popisuje situaci, při které nedošlo k posunu fáze
amplitudách obou vln a navíc je-li splněno
odražené vlny (obr. 24.6). Změna fáze odražené vlny (obr. 24.7) se projeví ve vztahu (24.18) změnou znaménka mezi oběma členy v hranaté závorce, což vede k výměně uzlů a kmiten. Tyto (24.17)
výsledky jsou obsahem tvrzení 24.5. Při důkazu věty 24.6 vyjdeme opět ze dvou
V ostatních případech je výsledné vlnění obecně
harmonických vln stejné frekvence s obecně
elipticky polarizováno.
různými aplitudami, které vycházejí ze dvou zdrojů. Obě vlny nechť postupují stejným směrem, např. v ose x. Můžeme je popsat pomocí funkcí
Takové dvě vlny se skládají ve výslednou vlnu popsanou funkcí
Obr. 24.6 Vznik stojaté vlny při dopadu na překážku, na které nedochází ke změně fáze odražené vlny: a)
285 přičemž jsme přešli na jednodušší zápis s využitím vlnového vektoru. Jestliže použijeme známé součtové věty pro trigonometrické funkce, můžeme předcházející výraz upravit na tvar
Zavedením substitucí
z kterých vyplývají rovnice
(24.19) a dále Obr. 24.7 Vznik stojaté vlny při dopadu na překážku, na které dochází ke změně fáze o 180o
(24.20) můžeme výsledné vlnění vyjádřit pomocí funkce
Jedná se tedy znovu o harmonickou vlnu avšak s amplitudou určenou vztahem (24.19). Z něj vyplývá, že při k(x2-x1)=2qN, kde n=0, 1, 2, 3... je A=a+b, tj. vlny se maximálně zesilují a při k(x2x1)=(2N+1)q je A=|a-b|, tj. vlny se maximálně
286 zeslabují, a při a=b zcela vymizí. Tím jsme dokázali větu 24.6. Harmonické vlny lineárně polarizované v navzájem kolmých rovinách můžeme podle vztahu (24.11) popsat funkcemi
(24.21) a dále
(24.22) Jestliže v nich výrazy kx1 a kx2 označíme symboly 1 a 2, jsou tyto výrazy identické s funkcemi uvedenými při skládání dvou kolmých kmitů ve větě 23.10, takže výsledky odvozené pro kmity pak platí i pro skládání dvou kolmých vln. Podle nich v případě 2-1=k(x2-x1)=Nq, neboli pro x2-x1=Ng/2 zůstává vlnění lineárně polarizované (obr. 24.5) a v případě 2-1 = k(x2-x1) = (2N+1)q/2 neboli pro x2-x1 = (2N+1)g/4, při splnění podmínky a=b vzniká kruhově polarizovaná vlna (vektor u=uy j+uz k opisuje svým koncovým bodem kružnici). V ostatních případech je nové vlnění elipticky polarizované, tj. koncový bod vektoru u opisuje elipsu. Tato tvrzení jsou obsahem 24.7. Jestliže kmitočty dvou lineárně polarizovaných vln nejsou přesně stejné, vznikne složením vln, a která se periodicky mění z lineárně polarizované na eliptickou, protože fázový rozdíl 2-1 není v tomto případě konstantní, ale mění se s časem. 24.3 Fázová a grupová rychlost, disperze Dosud jsme předpokládali, že rychlost šíření vlny v definované vztahem v=kg=„/k nezávisí na kmitočtu. Setkáváme se však i s případy, při kterých tomu tak není. Obecně může vlnový vektor k záviset na úhlovém kmitočtu „, neboli vlnová délka vlny g může záviset na kmitočtu vlny k. Pak samozřejmě i rychlost šíření vlny bude funkcí kmitočtu vlny. Tento jev se nazývá disperzí. Ukážeme si, že v takovém případě je potřebné charakterizovat šíření vlny dvěma rychlostmi - fázovou a grupovou (věty 24.8 a 24.9). 24.8 Fázová rychlost v je rychlost definovaná vztahem
(24.23)
Nejprve budeme zkoumat skládání jen dvou harmonických vln postupujících ve směru osy x s blízkými úhlovými kmitočty
287 Charakterizuje rychlost šíření fáze monochromatické vlny. (Srovnej s relací /24.1/). 24.9 Grupová rychlost vg je definovaná vztahem
s vlnovými vektory
Příslušné vlny jsou popsány funkcemi
(24.24) Charakterizuje jednak rychlost šíření amplitudy skupiny (neboli grupy) vln a současně rychlost přenosu energie vlněním.
a dále
takže výsledné vlnění můžeme vyjádřit funkcí
(24.25)
Obr. 24.8 Vznik harmonické vlny s periodicky modulovanou amplitudou
Grafickým obrazem této vlny je křivka znázorněná na obr. 24.8. Je to harmonická vlna s periodicky modulovanou amplitudou. Místa se stejnou amplitudou splňují tedy podmínku t d„ - x dk = konst. Rychlost, kterou postupují místa stejné amplitudy se nazývá grupová rychlost a z předešlé podmínky pro ni plyne
(24.26)
Jestliže prostředí, ve kterém se vlny šíří nesplňuje podmínku, že fázová rychlost v=„/k nezávisí na kmitočtu, je „=vk a vg=d„/dk=v. Jestliže tedy v daném prostředí neexistuje disperze, tj. závislost fázové rychlosti na frekvenci, je fázová a grupová Obr. 24.9 Vznik ohraničeného vlnového rozruchu
288
Obr. 24.10 Vlnový balík
rychlost stejná. Význam pojmu grupové rychlosti vynikne zejména tehdy, jestliže zkoumáme otázku rychlosti přenosu energie pomocí vlnění. Lehce pochopíme, že fázová rychlost necharakterizuje rychlost přenosu energie. U monochromatické vlny, jejíž fáze se šíří rychlostí v=„/k totiž nemá vůbec smysl zkoumat rychlost přenosu energie, nebo informace. Dokonale monochromatická vlna vyjádřená např. funkcí (24.11) je totiž současně přítomná na celé ose x (od + p do - p). Tato vlastnost monochromatické vlny - přesně určená frekvence ale nekonečná rozlehlost - je velmi důležitá v souvislosti s tzv. principem neurčitosti. Monochromatickou vlnu nemůžeme vyrobit, protože nemůže mít začátek a proto ani nemůže přenášet energii. O šíření energie v souvislosti s vlněním můžeme hovořit jen tehdy, jestliže se v určitém místě vytvořil časově ohraničený rozruch (např. otřes půdy, záblesk laseru apod.) a ten se šíří do prostoru (obr. 24.9). Takový v prostoru (a čase) omezený úsek vlnění však nemůžeme vyjádřit harmonickou funkcí a s jedinou frekvencí. Můžeme toho však docílit superpozicí velkého počtu harmonických vln s frekvencemi spojitě se měnícími uvnitř určitého intervalu („o-X„; „o+X„). Příslušná věta se dokazuje v matematice. Součet monochromatických vln se spojitě se měnící frekvencí simulují určitý v prostoru omezený vlnový signál
(24.27) se nazývá Fourierův integrál, veličina A=A(k) se nazývá spektrální funkce a celý soubor vln se nazývá vlnový balík (obr. 24.10).Rychlost šíření takového balíku, tj. rychlost přenosu energie a informace vlnovým rozruchem, je zřejmě určená rychlostí přesunu fáze amplitudy funkce (24.27), neboli grupovou
289 rychlostí. Tím jsme kvalitativně (příslušný důkaz je matematicky dosti náročný) dokázali obsah posledního tvrzení věty 24.9. Náhrada prostorově omezeného vlnového signálu grupou složenou z monochromatických vln nemá jen formální charakter. Mnohé přístroje detekují vlnění tak, že interagují s jeho monochromatickými složkami. Obrazem takového vlnového signálu (obsahující všechny vlnové délky z určitého intervalu) nebude proto limitně úzká čára odpovídající jedné vlnové délce, ale čára s konečnou šířkou. Šířka čáry závisí na intervalu vlnových délek přítomných v balíku a ten je zase funkcí délky signálu, tj. mechanismu jeho vzniku. proto měřením šířky takových čar získáme velmi důležité informace o vzniku zkoumaného vlnění. 24.4 Dopplerův jev, Čerenkovův jev Ze zkušenosti víme, že kmitočet vlnění (určující výšku tónu) se mění, je-li zdroj, resp. pozorovatel ve vzájemném relativním pohybu. Tento jev se nazývá Dopplerův jev. Ve speciálních případech můžeme příslušné frekvenční změny vypočítat pomocí jednoduchých vztahů (věty 24.10 až 24.12). Jestliže rychlost zdrojů převyšuje rychlost šíření vlnění vzniká nový jev, který se v případě, že jde o elektromagnetické vlnění nazývá Čerenkovův jev (věta 24.13). 24.10
Předpokládejme pro jednoduchost, že zdroj
Jestliže je zdroj vlnění s kmitočtem k v klidu
vlnění
vzhledem k prostředí přenášejícímu vlnu a
přenášejícímu vlnění) a pozorovatel se vůči němu
pozorovatel se vůči němu pohybuje rychlostí c,
pohybuje rychlostí c podle obr. 24.11. V takovém
pozoruje vlnění s kmitočtem
případě vnímá pozorovatel o kolik kmitů za
je
v klidu
(vzhledem k prostředí
jednotku času méně, kolik vlnových délek připadá na ním uraženou dráhu za jednotku c, takže registruje vlnění o frekvenci (24.28) kde v je fázová rychlost vlny. (24.32) 24.11 Jestliže je pozorovatel v klidu a zdroj vysílající
z kterého již bezprostředně vyplývá vztah (24.28).
vlnění s kmitočtem k se vůči němu pohybuje
Jestliže se tedy pozorovatel vzdaluje od zdroje
rychlostí w, registruje pozorovatel vlnění s
(c<0) vnímá nižší kmitočet, jestliže se ke zdroji
kmitočtem
přibližuje (c>0), je pozorovatelem přijímaný kmitočet vyšší. Je-li pozorovatel v klidu a zdroj se k němu přibližuje rychlostí w (obr. 24.11) zkracuje se vlnová délka vyšetřovaného vlnění o hodnotu wT, (24.29)
kde T je perioda vlnění. Pozorovatel tedy registruje vlnovou délku
290 24.12 Při
vzájemném
relativním
pohybu
(24.33)
zdroje
vysílajícího vlnění s kmitočtem k rychlostí w a pozorovatele rychlostí c v jedné přímce registruje
Jestliže uvážíme platnost vztahů k''=v/k'', k=v/g a
pozorovatel vlnění s kmitočtem k'''
k=1/T, lehce odvodíme vztah (24.29). Spojením výsledků (24.28) a (24.29) dostaneme i vyjádřením kmitočtu pozorovatele přijímaného kmitočtu v případě, jestliže se (24.30)
pohybuje jak pozorovatel, tak i zdroj (24.30). Je zajímavé si všimnout, že při malých rychlostech zdroje w<
24.13 Pohybuje-li se zdroj vlnění rychlostí w, která je větší než fázová rychlost šíření vlnění w>v, vysílá zdroj vlnění kužel s vrcholem ve zdroji, přičemž úhel mezi povrchovou přímkou kužele a přímkou, v které se zdroj pohybuje splňuje rovnici
takže při této podmínce se korekce ovlivněná pohybem zdroje a pozorovatele navzájem co do (24.31)
velikosti rovnají. Dopplerův jev, pozorovaný při elektromagnetickém
vlnění
(který má
však
Tento jev se nazývá Čerenkovův jev, je-li zdrojem
relativistickou povahu) má velký význam v
elektricky nabitá částice, pohybující se v daném
radioastronomii, protože na základě pozorování
prostředí rychlostí větší než je rychlost světla v
změny kmitočtu nebeskými tělesy vysílaného záření
tomto prostředí.
můžeme určit rychlost jejich vzdalování, resp. přibližování. Uvažujme nyní o případě, v kterém se zdroj pohybuje větší rychlostí než je rychlost šíření vln v daném prostředí. Takovýmto jevem se zabýváme např. při letech letadel nadzvukovými rychlostmi a při pohybu elektricky nabitých částic rychlostí větší než je rychlost světla v daném prostředí. Předpokládejme, že zdroj je bodový a že se pohybuje rovnoměrně a přímočaře. Za čas t
Obr. 24.11 K Dopplerovu jevu: relativní pohyb zdroje a pozorovatele;
proběhne dráhu wt (obr. 24.12) zatímco vlnoplocha vyslaná z něho se rozšíří do vzdálenosti vt. Je zřejmé, že poměr mezi vzdálenostmi vt a wt se zachovává i pro vlnoplochy vyzářené v každém z
291 následujících okamžiků. Vlnění vyzářené zdrojem se tedy nachází v kuželi, v kterém úhel mezi jeho povrchovou přímkou a jeho osou, po které se pohybuje zdroj splňuje podmínku
(24.34) tj. podmínku (24.31). Prakticky se uvedený jev projevuje v podobě rázové vlny, charakteristické pro výbuch v atmosféře, a to i v případě, jestliže samotné pohybující se těleso není zdrojem vlnění. Obr. 24.12 Čerenkovův jev
DOPPLER Christian Johan, 1803-1853, rakouský fyzik, krátký čas působil i v Praze a v Bánské Štiavnici. Princip určující změnu pozorovaného kmitočtu vyvolanou pohybem zdroje vlnění nebo pozorovatele odvozený Dopplerem, původně v optice, byl dlouho nedoceněný.
Jde-li o elektricky nabité částice pohybující se v určitém prostředí rychlostí w>v, kde v je rychlost světla
v
daném
prostředí,
jde
o
emisi
elektromagnetického vlnění a rázová vlna má povahu záblesku. Tento jev objevil v roce 1934 sovětský fyzik Čerenkov, proto se podle něho uvedený jev nazývá
Čerenkovo
záření.
V
současnosti se využívá zejména při detekci elementárních
částic,
pohybujících
se
"nadsvětelnými" rychlostmi. ČERENKOV Pavel Alexejevič, nar. 1904, sovětský experimentální fyzik, jeden ze žáků a blízkých spolupracovníků S.I.Vavilova. Jeho jméno vešlo do dějin fyziky ve spojitosti s objevem zvláštního záření tvořeného tzv. nárazovou světelnou vlnou, která se může šířit kapalinou nebo pevnou látkou při speciálních podmínkách. Fyzikální princip Čerenkova jevu bylo možné využít ke konstrukci detektorů umožňujících s velkou přesností měřit rychlost, energii a náboj rychlých částic, stejně jako směr jejich rychlosti, dále je možno tohoto jevu využít ke konstrukci generátorů velmi krátkých radiových vln. Čerenkovovy detektory jsou dnes jednou z hlavních pomůcek vědců při výzkumech pomocí urychlovačů a při studiu kosmického záření. Za objev a teoretické objasnění tohoto jevu byla trojice sovětských fyziků P.A.Čerenkov, I.M.Frank a I.J.Tamm odměněna Nobelovou cenou za fyziku v r. 1958. 24.5 Vlny v omezené prostředí Doposud jsme se zabývali vlněním v neomezeném prostředí, kde jsme nekladli žádné podmínky omezující kmitočty vlnění. V praxi se však setkáváme s vlněními vznikajícími v geometricky omezených oblastech. Podmínky na hranicích takových prostředí způsobují, že ne všechny kmitočty jsou dovolené. Stykem těchto "vlnících se" prostorově ohraničených látkových objektů o okolním neohraničeným látkovým prostředím (např. vzduchem) vznikají i v něm vlny charakterizované uvedenými tzv. vlastními kmitočty. V tomto článku ukážeme, že i pro geometricky omezené prostředí platí vlnová rovnice (24.2), kde
292 rychlost šíření vlny je funkcí parametrů prostředí. Z množství prakticky významných příkladů probereme šíření vln v ohraničené struně (věta 24.14), membráně (věta 24.15) a sloupci plynu (věta 24.16). 24.14 Fázová rychlost vln vytvořených ve struně s měrnou délkovou hmotností y která je napnutá silou Fo je
Uvažujme o struně délky l na obou stranách upevněné a napnuté silami Fo a -Fo (obr. 24.13). Jestliže předpokládáme, že je z rovnovážné polohy vnějším zásahem vychýlená tak, že může vykonávat jen malé kmity, můžeme sílu dF působící na její
(24.35) a dovolené kmitočty k jsou určeny vztahem
(24.41) (24.36) kde l je délka struny. 24.15
element délky dx vyjádřit vztahem kde u je výchylka z rovnovážné polohy. Podle Newtonova pohybového zákona účinkuje tato síla na element struhy hmotnosti dm=y dx podle rovnice
Fázová rychlost vln v membráně je
(24.37) takže je správná i rovnice kde Po je povrchové napětí membrány (síla, působící na jednotku délky membrány) a u je plošná hustota membrány (hmotnost, připadající na jednotku plochy). Vlastní kmitočty obdélníkové membrány jsou určeny vztahem
(24.38)
(24.42) Je to jednorozměrná vlnová rovnice popisující pohyb struny. Jejím porovnáním s obecnou vlnovou rovnicí (24.12) získáme vztah pro fázovou rychlost vln charakterizující strunu (24.35). Z podmínky, že v bodech upevnění struny jsou vždy uzly, vyplývá, že na její násobek půlvln l=ng/2, n=1,2,3...(obr. 24.14), takže po uvážení vztahu k=v/g lehce odvodíme i vztah (24.36). Membrána je rovinný útvar, který má
293 zanedbatelnou "tuhost". To nám umožňuje řešit její vlnový pohyb bez zřetele na možnost vzniku i podélných kmitů. Na každou délkovou jednotku povrchu membrány nechť působí síla o velikosti Po, takže např. úsek dy je namáhán silou dF=Pody. Na plošný element dx dy (obr. 24.15) membrány vychýlené z rovnovážné polohy tak, že může vykonávat jen malé kmity, působí jednak síla dFx související s jeho vychýlením, kterou můžeme podle vztahu (24.41) vyjádřit ve tvaru
kde lx, ly jsou rozměry membrány. 24.16 Fázová rychlost vln ve sloupci plynu je
(24.39) kde K je stlačitelnost plynu, s je měrná hmotnost plynu, , je Poissonova konstanta a p je tlak plynu. Vlastní kmitočty sloupce jsou určeny vztahem
jelikož sílu Fo vyjadřujeme nyní součinem povrchového napětí Po a šířky dy, a dále síla dFy
(24.40)
Výsledná síla dF=dFx+dFy vyvolává podle Newtonova zákona pohyb podle rovnice
kde u značí plošnou hustotu membrány. Je tedy správná i rovnice
(24.43) Obr.24.13 K odvození vlnové rovnice pro strunu která představuje dvojrozměrnou vlnovou rovnici popisující vlnu s fázovou rychlostí v=(Po/u)1/2.
294 Tím jsme dokázali platnost vztahu (24.37). Vztah (24.38) nebudeme dokazovat, protože důkaz je dosti zdlouhavý. Zdůrazníme jen, že vyšší frekvence nejsou celočíselnými násobky základního kmitočtu a že počet vlastních kmitočtů je podstatně vyšší, něž v případě struny. To způsobuje, že membrány, resp. mechanicky pevné desky (kde jsou poměry podobné), jen vzhledem k přítomnosti i podélných kmitů značně složitější) rezonují prakticky s každým kmitočtem (tónem), čehož se využívá na tlumení resp. zesilování zvuků.
Obr. 24.14 Rozložení amplitudy čtař možných stojatých vln na struně
Pro odvození vztahů (24.39) a (24.40) potřebujeme definovat stlačitelnost. Zavádíme ji vztahem
(24.44) kde Vo je počáteční objem, XV změna objemu a Xp změna tlaku. Z této definice vyplývá pro tlak, odpovídající změně objemu plynu (obr. 24.16)
výraz Obr. 24.15 Vlnění plošného elementu
(24.45) Síla působící na element objemu plynu
295
vyvolává podle Newtonova zákona pohyb popsaný rovnicí
Obr. 24.16 K odvození vlnění v plynovém sloupci
kde s je měrná hmotnost plynu. Tato rovnice je rovnocená vlnové rovnici
(24.46) takže rychlost šíření vln ve sloupci s plynem je skutečně v=(1/sK)1/2. Šíření vlny v plynu probíhá tak, že v místech, kde je tlak plynu p vyšší než tlak po ve stavu rovnovážném, se plyn zahřeje, v místech, kde je tlak p nižší, než tlak po, se plyn ochladí. Změny tlaku probíhají tak rychle, že se teploty mezi jednotlivými objemovými elementy plynu nemohou vyrovnat - stavové změny plynu lze tedy pokládat za adiabatické. Stlačitelnost K vypočteme z rovnice adiabaty (14.58)
Diferencováním této rovnice obdržíme Obr. 24.17 Rozložení amplitudy dvou možných stojatých vln ve sloupci plynu
296 a odtud získáme dosazením do definičního vztahu (24.44) pro stlačitelnost
(24.47) takže je splněna i druhá část vztahu (24.39). Jestliže uvážíme, že u dna nádoby např. se vzduchem je vždy uzel a při otvoru kmitna (obr. 24.17) dostaneme vztah l=(2n+1)g/4 n=1, 2... a z něho pomocí vztahu k=v/g i vztah (24.40). Uvedené tři zdroje vlnění tvoří základ nejznámějších zdrojů zvuku a tónů (hudebních nástrojů).
24.6 Energie a hybnost přenášená vlněním V souvislosti s hodnocením energie a hybnosti přenášených vlněním se zavádějí tyto tři veličiny: přetlak P, hustota energie w a intenzita vlnění I (věty 24.17 až 24.19). Hybnost přenášená vlněním je definována větou 24.20. Vztah pro přetlak (24.48) vyplývá přímo z
24.17 Přetlak P je definován jako rozdíl tlaku za
rovnice (24.45). Vztahy pro hustotu energie vlnění
přítomnosti vlny a bez ní. V případě kmitání
a intenzitu vlnění odvodíme přímo z vlnové rovnice,
vzdušného sloupce je tento přetlak určen vztahem
kterou
pro
jednoduchost
jednorozměrném
tvaru
použijeme
(24.12).
Jestliže
v ji
vynásobíme rychlostí pohybu jednotlivých částic prostředí Yu/Yt a hmotností připadající na jednotku (24.48)
délky prostředí s, pak po integraci v mezních od a do b (obr. 24.18), dostaneme rovnici
kde K je stlačitelnost plynu. 24.18 Hustota energie vlny w je energie spojená s vlnivým pohybem v objemové jednotce prostředí
(24.56)
297 Jestliže uvážíme, že platí vztahy
(24.49) kde W je celková energie související s vlněním. a dále
24.19 Intenzita vlnění I je definována jako energie, která prochází plochou jednotkové velikosti kolmou na směr šíření vlny za jednotku času
(24.50) Jednotka intenzity vlnění je [I]=J m-2 s-1=W m-2. Intenzitu vlnění můžeme určit vztahem můžeme rovnici (24.56) napsat i ve tvaru (24.51) kde w je okamžitá hodnota hustoty energie a v je fázová rychlost vlny. Z hlediska měření má význam (24.57)
střední hodnota intenzity vlnění Is
(24.52) Porovnáním této rovnice s celkovou energií kde ws je střední hodnota hustoty energie. Intenzita
harmonického oscilátoru lehce zjistíme, že
vlnění jednorozměrné vlny je dána vztahem
prvý integrál má význam časové změny celkové energie vlnění W v intervalu
, takže rovnici (24.57) můžeme vyjádřit i jednodušeji
(24.53) Střední hodnota intenzity harmonické zvukové vlny je pak
(24.58)
298 kde veličiny W a I jsou určeny vztahy
(24.54) kde Ps je střední hodnota přetlaku. 24.20
(24.59)
Hybnost přenášená vlněním je
(24.55) kde W a p značí energii a hybnost vlny v určitém objemu.
(24.60)
Rovnice (24.58) má jednoduchou interpretaci představuje zákon zachování energie. Pokles celkové energie vlnění za jednotku času v intervalu se rovná energii, která za jednotku času odejde z této oblasti v místech a b do okolí. Jestliže nás zajímá množství energie šířící se jen jedním směrem, např. ve směru osy x, potom rovnice (24.58) nabývá tvar
Obr. 24.18 K odvození vztahu pro intenzitu vlnění
(24.61)
z kterého ihned vyplývá vztah pro intenzitu vlnění I=w v. V trojrozměrném prostředí má význam hustoty daného prostředí a veličina I nabývá význam vyplývající z definice 24.19. Shora zavedené veličiny, energie W, hustota energie w a intenzita vlnění jsou při konkrétním vlnění funkcí času. Z hlediska měření těchto veličin
299 je výhodné pracovat se středními hodnotami těchto veličin. V případě harmonické vlny u=uo sin „ (tx/v) dostaneme pro okamžitou hodnotu intenzity vlnění vztah
a pro její střední hodnotu
Obr. 24.19 K odvození vztahu pro hybnost přenášenou vlněním
s ohledem na vztah „=2q k a rovnici
výsledek
což je prvá část vztahu (24.54), který jsme měli dokázat. Druhá formulace vztahu pro intenzitu vlnění harmonické zvukové vlny dostaneme hned, jestliže na základě definice přetlaku (24.48) a z rovnice (24.39) vyjádříme střední hodnotu druhé mocniny přetlaku
Podle těchto výsledků je intenzita vlnění úměrná druhé mocnině jeho kmitočtu a amplitudy. Důležitý vztah pro hybnost přenášenou vlněním (24.55) odvodíme tak, že určíme nejprve složku hybnosti dpx, kterou element vlnícího se prostředí, např. struny, je schopen odevzdat při interakci částici prostředí, např. struny, je schopen odevzdat při interakci částici prostředí. Na základě obr. 24.19 můžeme psát
300
takže pro malé úhly sin ßtg ß = Yu/Yx je
Celková hybnost, kterou může vlna z intervalu přenést je proto
(24.62)
Pro monochromatickou vlnu šířící se např. ve směru osy x, platí rovnice
takže platí i
Obdobně pak můžeme psát pro energii na základě (24.59)
Porovnáním obou posledních vztahů dostaneme přímo vztah (24.55), který jsme měli dokázat.
301 Poznámka: Ze způsobů odvození vztahů v této části se dá očekávat, že by měly platit pro každé vlnění, nejen akustické. Skutečnost je však taková, že i pro akustické vlnění platí jen přibližně, protože jsme předpokládali nezávislost stlačitelnosti na tlaku, což platí jen pro malé amplitudy. V souvislosti s objevením tzv. kvantové povahy elektromagnetického vlnění bylo potřebné vztahy korigovat.
